Приглашаем посетить сайт

Физическая энциклопедия. В 5-ти томах
СИЛЬНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ

СИЛЬНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ

СИЛЬНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ - одно из фундам. взаимодействий элементарныхчастиц, интенсивность к-рого, характеризуемая константой связи ( константойвзаимодействия), значительно больше, чем у др. типов взаимодействий- эл.-магн., слабого и гравитационного.

Вообще говоря, интенсивность взаимодействия зависит от характерных дляпроцесса взаимодействия пространственных и временных масштабов, и выделениеС. в. в особый класс имеет фактически более глубокие основания - оно обусловленоучастием во взаимодействии специфич. физ. полей. Более того, взаимодействия, <к-рые наблюдаются и рассматриваются как не зависящие друг от друга, могутоказаться разл. проявлениями более общего единого взаимодействия. Примеромможет служить объединение эл.-магн. и слабого взаимодействий в рамках теории электрослабоговзаимодействия. Существуют также модели великого объединения, вк-рых делается попытка объединить сильное, эл.-магн. и слабое взаимодействия. <Имеется надежда на объединение всех фундам. взаимодействий, включая гравитационное, <в рамках единой суперсимметричной теории (см. Супергравитация).

До 1930-х гг. для описания наблюдаемых физ. явлений достаточно былорассматривать гравитац. и эл.-магн. взаимодействия. Первые играют решающуюроль в явлениях космич. масштабов, а вторые ответственны за строение атомов, <молекул и за всё многообразие внутр. свойств твёрдых тел, жидкостей и газов. <Наличие С. в. проявилось, когда была открыта сложная структура атомныхядер, состоящих из протонов и нейтронов (нуклонов). Эксперимент показывал, <что взаимодействие между нуклонами гораздо сильнее электромагнитного, посколькутипичные энергии связи нуклонов в ядрах порядка неск. МэВ, в то время какэнергии связи в атомах порядка неск. эВ. Кроме того, эти силы, в отличиеот электромагнитных и гравитационных, обладают малым радиусом действия~10^-13 см. В квантовой теории радиус действия сил обратно пропорционаленмассе частиц, обмен к-рыми обусловливает взаимодействие. Поэтому X. Юкава(Н. Yukawa) в 1935 высказал предположение о существовании «тяжёлых квантов»- мезонов, переносчиков С. в. В 1947 в космических лучах былиоткрыты первые, наиб. лёгкие из таких частиц - -мезоны.

Сильно взаимодействующие частицы получили назв. адронов. Их общеекол-во исчисляется неск. сотнями. Адроны разделяются на барионы, обладающие барионнымчислом (В), и мезоны, для к-рых В= 0. В природных условиях, <в промышленных применениях и в ядерных лабораториях обычно имеют дело сбарионами (протонами, нейтронами и атомными ядрами) сравнительно небольшихэнергий, гораздо меньших, чем их масса (в системе единиц, в к-рой с=1). Мезоны рождаются при столкновениях частиц, когда энергия столкновениядостаточно велика (сотни МэВ и выше).

Обширную область физики, изучающую ядерные реакции при низких энергиях, <а также свойства атомных ядер, обусловленные С. в., принято относить к ядернойфизике. Физика С. в. в более узком смысле обычно имеет дело с элементарнымичастицами, участвующими в процессах соударения частиц достаточно высокихэнергий (входящих в состав космич. лучей или созданных в лаб. условияхна ускорителях заряж. частиц). Энергия, выделяющаяся при соударении частицможет на два-три порядка превосходить массу протона. Лишь при достаточновысоких энергиях сталкивающихся частиц появляется возможность рожденияновых тяжёлых частиц и можно получить более детальное представление о характереС. в., исследовать его свойства на очень малых расстояниях.

Все адроны, за исключением протона, нестабильны (нейтроны, входящиев состав стабильных атомных ядер, стабильны, хотя свободный нейтрон распадаетсяза время ~10³ с на протон, электрон и электронное антинейтрино).При этом большинство адронов обладает крайне малым временем жизни, характернымдля С. в. [порядка (10^-22 - 10^-24) с]; они наз. резонансами. Рождающиесяпри соударениях частиц резонансы идентифицируются обычно по продуктам ихраспада. Для их изучения создана специализиров. эксперим. техника (разл.детекторы частиц, ионизационные калориметры). Регистрация актов соударенияпроизводится с помощью ЭВМ, что позволяет проанализировать миллионы событий, <удовлетворяющих тем или иным критериям отбора. Совр. установки для исследованийв области физики высоких энергий (в первую очередь сами ускорители) представляютсобой крупные и дорогостоящие сооружения, для к-рых характерно сочетаниебольших размеров и высокой точности, использование наиб. передовых технологийи разработок, таких, как сверхпроводящие магниты.

Взаимодействия адронов. За 40 лет, прошедших после открытия я-мезонов, <открыты и изучены многочисл. семейства адронов и их взаимодействия. Присравнительно низких энергиях сталкивающихся частиц (порядка характернойэнергии 1 ГэВ) наиб. важную роль в адронной физике играют резонансные взамодействия. <Их признаком являются более или менее ярко выраженные пики в сечении рассеяния, <обусловленные одночастичными адронными состояниями. Иначе говоря, такойпроцесс взаимодействия состоит в образовании и последующем распаде нестабильногоадрона. Ширина пика определяется обратным временем жизни промежуточногосостояния. При повышении энергии всё большую роль начинают играть многочастичныепромежуточные состояния и процессы рождения новых частиц, в первую очередьлегчайших из них- я-мезонов. При энергии соударения, большей неск. ГэВ, <определяющую роль играют процессы множеств. рождения адронов (см. Множественныепроцессы), а упругие и полные эфф. сечения взаимодействия становятсяплавными ф-циями энергии соударения. Наиб. энерговыделение в лаб. условиях~10³ ГэВ в системе центра масс (СЦМ) достигнуто при соударениивстречных -пучков.

При энергиях в десятки ГэВ (в СЦМ) и выше наблюдается характерный длявсех адронов медленный рост эфф. сечений взаимодействия. Осн. часть процессов(ок. 80%) составляют при этом неупругие взаимодействия с рождением десятковвторичных частиц. Ввиду большого числа степеней свободы, эффективно участвующихв процессе соударения, проявляются статистич. свойства родившихся адронови с успехом может быть использовано термодинамич. и гидродинамич. описаниеотд. этапов процесса множеств. рождения.

При достигнутых энергиях большая часть неупругих процессов происходитв результате т. н. мягких соударений (см. Мягкие процессы), дляк-рых характерны небольшие (неск. сотен МэВ) передачи импульса в поперечномнаправлении. Ясное понимание механизма таких процессов отсутствует, хотяимеются феноменологич. модели, систематизирующие и описывающие многочисл. <эксперим. данные по угл. и энергетич. распределениям вторичных частиц. <Как одну из характерных особенностей инклюзивных распределений (см. Инклюзивныйпроцесс )для больших продольных импульсов вторичной частицы можно отметитьзависимость только от отношения продольного импульса к его максимальновозможному значению (с к е й л и н г Ф е й н м а н а).

Заметную долю неупругих процессов составляют также «катастрофич.» (жёсткие)соударения с большой передачей импульса, к-рые приводят к образованию болееили менее резко выраженных струй вторичных адронов (групп из неск. адронов, <испущенных в узкий конус углов; см. Струя адронная). С ростом энергиидоля таких процессов нарастает, и в наиб. высокоэнергетич. -соударенияхони составляют до 20% всех событий, в значит. мере определяя рост полныхсечений взаимодействия. Осн. черты таких процессов описываются на основепредставления о партонах - слабо связанных друг с другом составныхэлементах адронов. Считается, что при жёстком соударении происходит рассеяниена большой угол двух или большего числа партонов, входящих в состав двухсталкивающихся адронов с последующим переходом партонов в адронные струи. <Такие процессы находят своё объяснение в квантовой хромодинамике (КХД).

Упругое рассеяние адронов при высоких энергиях составляет ок. 20% событийи тесно связано с неупругими процессами. Оно имеет в осн. дифракционный, <или теневой, характер: выбывание частиц из падающего на мишень пучка, происходящееза счёт неупругих процессов, ведёт к упругому рассеянию, что аналогичнодифракции света при наличии поглощающего объекта. Такому механизму соответствуетмалость действит. части амплитуды упругого рассеяния в области дифракц. <пика (при малых передаваемых импульсах) по сравнению с её мнимой частью(см. Дифракционное рассеяние). Кроме того, заметную долю событийсоставляют своеобразные процессы дифракционной диссоциации, прик-рых дифракционно рассеивающийся адрон переходит в возбуждённое состояние, <распадающееся затем на вторичные частицы.

В эксперименте наблюдается сужение дифракц. пика в дифференциальномсечении упругого рассеяния по мере роста энергии, что означает рост эфф. <радиуса взаимодействия адронов с увеличением энергии. Такое поведение характернодля теории полюсов Редже (см. Редже полюсов метод), согласно к-ройасимптотич. поведение амплитуды процесса С. в., рассматриваемой как аналитическаяфункция своих аргументов, определяется крайней правой особенностьюв комплексной плоскости угл. момента J. Если эта особенность в комплекснойJ-плоскости является полюсом, то процесс взаимодействия можно рассматриватькак результат обмена реджеоном - своеобразным адронным состояниемс переменными спином l и массой. В случае упругого рассеяния соответствующийреджеон, по-видимому, отсутствует и характер особенности J-плоскости (т. <н. особенность Померанчука), определяющий асимптотич. поведение амплитудыупругого рассеяния, до сих пор не выяснен.

С точки зрения метода полюсов Редже особый интерес представляют бинарныеадронные процессы , где адроны а ₃, а ₄ отличаются от a₁,a₂. C ростом энергии сечение такого процесса и ширина пика вугл. распределении падают характерным образом, указывая на то, что привысоких энергиях в таких процессах происходит обмен реджеоном с определ. <зависимостью спина J от массы т (траекторией полюса Редже). Прицелых значениях спина реджеон должен быть обычным адроном, а всё семействотаких адронов, обладающих одинаковыми внутр. квантовыми числами, должнолежать на одной траектории Редже. Эксперим. данные по массам и спинам резонансовдействительно говорят о существовании таких редже-семейств адронов. Приэтом траектории Редже, объединяющие адроны каждого семейства, оказываютсяпрактически прямыми линиями в переменных J, m², имеющими одинаковые(примерно) наклоны.

Применение общих принципов теории. С. в., как и др. типы взаимодействийэлементарных частиц, должны описываться квантовой теорией поля (КТП).Осн. препятствием для построения квантовополевых моделей в течение мн. <лет была большая величина эфф. константы связи адронов, не позволявшаяиспользовать методы возмущений теории, по существу - единственногохорошо разработанного аналитич. подхода в КТП. Поэтому большое развитиев теории С. в. получили методы, к-рые используют общие принципы теориидля определения свойств матрицы рассеяния. К числу таких общих принциповотносятся унитарность, релятивистская инвариантность, перекрёстная симметрия (кроссинг-симметрия),причинность (см. Причинности принцип). В этом подходе осн. рольиграет изучение аналитич. свойств матричных элементов, рассматриваемыхкак ф-ции комплексных переменных, к-рыми служат кинематич. инварианты, <такие, как квадрат энергии и квадрат передаваемого импульса.

Условие унитарности матрицы рассеяния, выражающее математически тотфакт, что сумма вероятностей всех возможных конечных состояний процессасоударения равна единице, связывает характеристики упругого рассеяния инеупругих процессов. В частности, мнимая часть амплитуды упругого рассеянияна нулевой угол выражается через полное сечение рассеяния ( оптическаятеорема). Эта связь лежит в основе описания дифракц. рассеяния адроновпри высоких энергиях, а также может быть использована для того, чтобы установитьсоотношения между амплитудами разл. бинарных процессов. Условие унитарностиопределяет характер особенностей амплитуд как аналитич. ф-ций комплексныхпеременных. На практике часто используется предположение, что матрица рассеянияимеет только те особенности, к-рые диктуются условием унитарности и соответствуютотд. адронам (полюсы) или порогам рождения неск. частиц (точки ветвления).

Согласно кроссинг-симметрии, единая аналитич. ф-ция в разл. областяхсвоих аргументов описывает как амплитуду процесса , так и амплитуды процессов , (где означает адрон, являющийся античастицей по отношению к а _i).Аналогичное утверждение (с заменой любой входящей частицы на выходящуюантичастицу и наоборот) применимо и при большем числе частиц. Совместноерассмотрение перекрёстных процессов оказалось очень плодотворным в физикеС. в. Оно тесно связано с методом полюсов Редже и в сочетании с ним приводитк полезным правилам сумм, связывающим интегральный низкоэнергетич. вкладамплитуды бинарного процесса с её высокоэнергетич. поведением, к-рое определяетсяполюсами Редже. Это в свою очередь приводит к концепции дуальности, согласнок-рой описание амплитуды бинарного процесса с помощью резонансов прямогоканала должно быть эквивалентно её описанию с помощью полюсов Редже перекрёстногоканала. Дуальная резонансная модель смыкается с теорией струн (см. Струнныемодели адронов )и на качеств. уровне отражает осн. свойства адронныхрезонансов.

Существенные результаты даёт также использование принципа причинности, <согласно к-рому к.-л. событие может воздействовать лишь на события, связанныес ним времениподобным интервалом и происходящие в более поздниемоменты времени. Требование причинности, выраженное в матем. форме, накладываетсерьёзные ограничения на аналитич. свойства элементов матрицы рассеяния, <что позволяет написать дисперсионные соотношения, связывающие действительныеи мнимые части амплитуд разл. процессов. Т. к. мнимые части амплитуд упругогорассеяния вперёд выражаются через полные сечения, дисперсионные соотношениясвязывают наблюдаемые величины и могут использоваться при анализе эксперим. <данных, позволяя, в частности, судить о поведении полных сечений при высокихэнергиях (см. Дисперсионных соотношений метод).

Совместное использование общих принципов лежит в основе аксиоматич. <подхода в теории С. в., конечной целью к-рого является описание всех адронныхвзаимодействий на основе системы исходных постулатов (см. Аксиоматическаяквантовая теория поля). К числу осн. достижений такого подхода относитсяряд высокоэнергетич. теорем ( асимптотические теоремы). В частности, <было показано, что полные сечения адронных взаимодействий не могут увеличиватьсяс ростом энергии быстрее, чем (т. н. ограничение Фруассара), а ширина дифракц. пика упругого рассеянияне может сужаться быстрее, чем .При дополнит. правдоподобных предположениях было показано, что сечениявзаимодействуя частиц и соответствующих им античастиц с одной и той жемишенью при достаточно высоких энергиях должны сравниваться ( Померанчукатеорема).

При более прагматич. подходе, типичном для совр. состояния теории, общиепринципы или их следствия используются как составные элементы феноменологич. <моделей С. в. и служат для анализа эксперим. данных. К ним можно отнестиприменение условия унитарности в моделях дифракц. рассеяния адронов, использованиеунитарности и дисперсионных соотношений при анализе низкоэнергетич. адронныхвзаимодействий и т. п.

Симметрия сильных взаимодействий. Характер С. в. в значит. мере определяетсяих свойствами симметрии. Под симметрией здесь понимается неизменность (инвариантность)состояния системы или закона её взаимодействия (точнее, инвариантность действия системы)при тех или иных преобразованиях, к-рые, с точки зрения их матем. структуры, <характеризуются группой преобразований. Если действие системы инвариантноотносительно нек-рых преобразований, а состояние системы не инвариантно, <то говорят о спонтанном нарушении симметрии. Значение симметриисостоит в том, что она накладывает жёсткие требования на форму взаимодействияи состав частиц. В частности, симметрия лежит в основе классификации адронов.

Из всех типов взаимодействий С. в. обладает наиб. высоким уровнем симметрии. <Часть симметрии является приближённой, причём нарушение симметрии в рядеслучаев сравнительно невелико и характер этого нарушения поддаётся объяснению. <С. в. (подобно электромагнитным) инвариантны относительно пространственнойинверсии, обращения времени и зарядового сопряжения (а такжеотносительно преобразований Лоренца, вращений в пространстве, сдвигов впространстве и времени). В соответствии с этим в С. в. сохраняются пространственная чётность и зарядовая чётность. Сохраняется также барионное число.

Из числа внутренних симметрии С. в. в спектре адронов наиб. яркопроявляется т. н. симметрия ароматов, к-рая математически описываетсякак группа унитарных унимодулярных преобразований SU(n). Эта симметрия- приближённая. Её простейший частный случай - изотопическая инвариантность, соответствующаягруппе SU(2), а более общий - т. н. унитарная симметрия, соответствующаягруппе SU(3). Из-за наличия симметрии ароматов все адроны группируютсяв мультиплеты - наборы частиц с одинаковыми спинами н чётностями и близкимимассами, реализующие линейные представления соответствующей группы симметрии. <Это изотопич. мультиплеты, характеризующиеся определ. значением изотопическогоспина (такие, как дублет рп или триплет ), более общие унитарные мультиплеты группы SU(3 )(напр., октетнуклонов и гиперонов или октет псевдоскалярных мезонов) и т. д. (см. Элементарные частицы). Кроме того, наличиесимметрии ароматов требует, чтобы лагранжиан эффективный взаимодействияадронов был инвариантом группы SU(n), что в значит. мере определяетего форму.

Существование симметрии ароматов и наличие адронных мультиплетов объясняютсятем, что адроны составлены из кварков неск. видов: и, d, s, с,b и С. в. кварков всех видов одинаково. Мезоны составлены из кваркаи антикварка, а барионы - из трёх кварков. Напр., -мезонимеет структуру ,а протон - (uud). Каждый вид кварков характеризуется массой и ароматом- квантовым числом, сохраняющимся в С. в. В пределе точной симметрии массыадронов, входящих в один мультиплот, должны совпадать. Нарушение симметрииобъясняется различием масс кварков разл. ароматов . Это нарушение сравнительно невелико, если разности масс кварков малыпо сравнению с масштабом энергий, характерных для С. в., по порядку величиныравным (0,2 - 1,0)ГэВ [что соответствует характерным расстояниям r = (0,2- 1,0)*10^-13 см]. Такое условие лучше всего выполняется длянаиб. лёгких и-,d-кварков, и поэтому изотопич. инвариантность, <обусловленная и,d-симметрией, нарушена в наим. степени. Она реализуетсяс точностью в неск. процентов, так что поправки к ней находятся на уровнеожидаемых эл.-магн. поправок. При наличии более тяжёлого s-кварка нарушениеадронной симметрии более существенно (на уровне десятков процентов), новсё же SU(3)-симметрия (симметрия между и-, d-,s-кварками) оченьполезна. Более высокие симметрии сильно нарушены из-за больших масс с-,b -кварков.

Существ, роль в С. в. играет также киральная симметрия, характерная, <вообще говоря, для безмассовых фермионов и обусловленная тем. что в пределенулевой массы можно независимо преобразовывать левые (L )и правые(R )кварки, <т. е. состояния со спином, направленным по импульсу и против него. Киральнойсимметрии отвечает группа . Она может проявиться в С. в. в той мере, в какой массы кварков, входящиев исходный лагранжиан теории (т. п. токовые массы), малы по сравнению схарактерной энергетич. шкалой С. в. Лёгкие кварки и, d и в значит. <мере s-кварк удовлетворяют этому условию. Однако, согласно совр. представлениям, <киральная симметрия С. в. спонтанно нарушена (помимо её явного нарушениямассами кварков). Поэтому не наблюдаются мультиплеты, к-рые состояли быиз близких по массе адронов и являлись бы линейными представлениями группы , объединяя в один мультиплет адроны с разл. чётностью. Вместо этого должныпоявляться голдстоуновские бозоны. Их роль играют здесь псевдоскалярныемезоны, т. е. -мезоныгруппы SU(2 )и с меньшей точностью мезоныгруппы SU(3). Массы этих мезонов обусловлены лишь малыми токовымимассами кварков, т. е. явным нарушением киральной симметрии. Это объясняет, <почему псевдоскалярные мезоны (в первую очередь p-мезоны) значительно легчедр. адронов.

Низкоэнергетнч. взаимодействия псевдоскалярных мезонов можно описатьс помощью эфф. кирально-инвариантного (с точностью до массовых поправок)лагранжиана. Псевдоскалярные поля, входящие в этот лагранжиан, преобразуютсяпри киральных преобразованиях нелинейным образом. Особое положение занимаетпри этом синглетный псевдоскалярный -мезон, <масса к-рого велика и к-рый даже приближённо нельзя считать голдстоуновскимбозоном. Его характеристики обусловлены аксиальной аномалией и структуройфиз. вакуума.

Форма низкоэнергетич. мезонного лагранжиана диктуется киральной симметриейи характером её нарушения. При учёте соотношения алегбры, токов и аксиальноготока частичного сохранения такой лагранжиан позволяет вычислять длинырассеяния псевдоскалярных мезонов и характеристики их распадов. Барионыпри этом выступают как солитоны (см. Скирма модель).

В жёстких процессах, обусловленных С. в. на малых расстояниях, проявляетсятакже приближённая масштабная симметрия (скейлинг), т. е. инвариантностьотносительно растяжения координат (или импульсов) - масштабная инвариантность. <Эта симметрия также спонтанно нарушена. Более ясное понимание механизмаспонтанного нарушения киральной и масштабной симметрии достигается в КХД.

Квантовая хромодинамика как теория сильного взаимодействия. С 1970-хIT. в физике утвердилась новая микроскопич. теория С. в.- КХД. Согласноэтой теории, С. в., к-рое, в частности, удерживает кварки в адронах, обусловленоналичием у кварков специфич. цветовых степеней свободы (дополнительно кароматам). Каждый кварк может находиться при этом в трёх физически эквивалентныхцветовых состояниях, или, как говорят, имеет три цвета. Антикварки обладаюттремя «дополнительными» цветами («антицветом»). С. в. разыгрывается в цветовомпространстве и не различает ароматов (в то время как эл.-магн. и слабоевзаимодействия определяются лишь ароматами кварков безотносительно к ихцвету). Взаимодействие кварков осуществляется посредством восьми безмассовыхвекторных (глюонных) полей, слабые возбуждения к-рых (отдельные их кванты)наз. глюонами. При этом в свободном состоянии наблюдаются толькобесцветные адроны, в к-рых цвета составляющих их кварков и антикварковскомпенсированы.

В основу КХД положен принцип локальной цветовой симметрии, к-рый утверждает, <что можно независимо изменять цветовые состояния отд. кварков. Это возможно, <разумеется, лишь при наличии глюонного поля, способного принять на себяизбыточный цвет. Эквивалентность разл. цветовых состояний формулируетсяматематически как инвариантность (точная) относительно преобразований цветовойгруппы SU(3)_C, причём параметры групповых преобразованиймогут зависеть от точек пространства-времени. Такие теории наз. калибровочными. <Принцип локальной калибровочной инвариантности позволяет однозначнофиксировать лагранжиан хромодинамики, к-рый подобен электродинамич. лагранжиану, <но учитывает цветовые степени свободы. В результате напряжённости глюонногополя отличаются от напряжённостей электрич. и магн. полей электродинамикидополнительными нелинейными по калибровочному полю членами. Наличие нелинейныхчленов, необходимых для калибровочной инвариантности КХД, приводит к самодействию глюонов. Др. словами, глюоны обладают цветовыми заряда ми (в отличиеот фотонов, не обладающих электрич. зарядами). Это, в свою очередь, приводитк наиб. важному свойству КХД - эффекту антиэкранировки заряда, к-рый означает, <что эффективный заряд кварков и глюонов велик на больших расстоянияхи становится малым при уменьшении расстояний. Вследствие этого свойстваС. в. на малых и больших масштабах оказываются совершенно различными. Намалых расстояниях или при больших передаваемых импульсах [больше (2-3)ГэВ]эфф. цветовой заряд стремится к нулю. Это свойство получило назв. асимптотическойсвободы. Кварки и глюоны на малых расстояниях ведут себя как почтисвободные частицы, и все процессы с их участием можно рассчитывать по теориивозм5'щений, непосредственно используя исходный лагранжиан КХД. Массы кварков и,d, s при этом малы (токовые массы:МэВ,МэВ,МэВ), так что в первом приближении ими можно пренебречь. Из-за малостимасс л слабости взаимодействия на малых расстояниях имеют место приближённыекиральная и масштабная симметрии.

Такой подход позволяет успешно описывать обширный класс процессов физикивысоких энергий - жёсткие процессы. Классич. пример жёстких процессов - глубоко неупругий процесс рассеяния лептонов (электронов, <мюонов, нейтрино) на нуклонах, изучение к-рого привело к представлениюо партонах (почти свободных кварках и глюонах внутри нуклона) и стимулировалосоздание КХД. Глубоко неупругое рассеяние трактуется как результат упругогорассеяния лептона на одном из кварков нуклона. Измерение импульса рассеянныхлептонов в таких процессах позволяет экспериментально найти ф-ции распределениякварков и глюонов по доле переносимого ими импульса в быстро движущемсянуклоне (т. н. структурные функции). Оказалось, напр., что при передаваемыхимпульсах порядка неск. ГэВ (т. е. при исследовании структуры кварков нарасстояниях порядка 10^-14 см) примерно половина импульса переноситсяглюонами. Учёт хромодинамич. поправок приводит к медленному изменению партонныхраспределений при изменении пробного импульса Q (нарушение т. н. <скейлинга Бьёркена; см. Масштабная инвариантность). При увеличении Q можно проникнуть глубже внутрь кварка и должно наблюдаться увеличениечисла кваркантикварковых пар и глюонов, составляющих его поляризац. облако, <с одноврем. уменьшением переносимой каждым партоном доли импульса. Эксперим. <данные по нарушению скейлинга в глубоко неупругих процессах в целом неплохосогласуются с предсказаниями расчётов.

Аналогично жёсткие адронные процессы с образованием струй можно истолковыватькак результат упругого рассеяния содержащихся в адронах кварков и глюоновс последующим их переходом в адроны. Особую проблему представляет при этомвопрос о механизме образования бесцветных адронов, входящих в состав струй. <Обычно считается, что при рассеянии кварка по мере его удаления от точкистолкновения между этим кварком и остающейся частью адрона возникает струннаяконфигурация глюонного поля, к-рая затем разрывается с образованием «обесцвечивающей»кваркантикварковой пары (фактически - большого числа таких пар), так чтов результате возникают бесцветные мезоны, составляющие адронные струи. <Полный расчёт подобных процессов в рамках КХД невыполним из-за того, чтообразование адронов происходит на больших расстояниях, где взаимодействиекварков и глюонов становится сильным. Поэтому убедительное доказательствов пользу существования описанного механизма отсутствует. На практике приобработке эксперим. данных используют упрощённые модели образования и разрываструн.

Важную роль в КХД играет спонтанное нарушение симметрии. Из-за усилениявзаимодействия на больших расстояниях нарушается присущая лагранжиану КХДприближённая масштабная инвариантность. При этом возникает характернаяшкала С. в. ~ 200 МэВ (соответствующая расстояниям~10^-13 см),о наличии к-рой свидетельствует появление ненулевого вакуумного среднего от следа тензора энергии-импульса глюонного поля. Др. словами, вакуумКХД (т. е. осн. состояние системы сильно взаимодействующих полей) населёнфлуктуирующими глюонными полями и имеет ненулевую (отрицательную) плотностьэнергии е и избыточное давление р по сравнению с «наивным» вакуумомтеории возмущений. Согласно существующим оценкам,- 0,5 ГэВ/(10^-13 см)³. Характер вакуумных флуктуацииостаётся не вполне ясным; возможно, что существ. роль здесь играют инстантоны. Спонтанно нарушается также присущая лагранжиану КХД приближённая киральнаясимметрия, о чём свидетельствует появление ненулевых вакуумных среднихот скалярных комбинаций, составленных из кварковых полей (кварковый вакуумныйконденсат). Др. словами, вакуум КХД населён также кварк-антикварковымипарами, дающими дополнит. отрицат. вклад в плотность энергии. Считается, <что вследствие спонтанного нарушения симметрии кварки-квазичастицы, входящиев состав типичных адронов, приобретают значит. эфф. массу порядка 300-350МэВ (т. н. конституентные кварки). Последоват. теория спонтанного нарушениясимметрии в рамках КХД пока не разработана.

Фигурирующие в КХД асимптотически свободная (на малых расстояниях) иудерживающая (на больших расстояниях) фазы кварк-глюонной материи должныпроявляться не только тогда, когда исследуется отклик системы на малыхи больших масштабах, но и как её возможные макроскопич. состояния: предполагается, <что при достаточно большой плотности барионов или при достаточно высокойтемп-ре происходит образование кварк-глюонной плазмы, в к-рой кваркии глюоны взаимодействуют сравнительно слабо (так что вычисления можно проводитьпо теории возмущений). Ожидается, что необходимая для этого плотность энергиивсего в неск. раз превышает ядерную плотность, что примерно соответствуетплотности энергии внутри типичного адрона. Помимо ранней Вселенной в первые10^-5-10^-4 с её эволюции (см. Космология )и, <возможно, внутр. части нейтронных звёзд новое состояние материимогло бы образоваться при соударении тяжёлых ультрарелятивистских ионов. <Ведутся соответствующие эксперименты с целью получения и идентификациикваркглюонной плазмы в лаб. условиях.

Имеются все основания считать, что качеств. физ. элементы микроскопич. <теории С. в. установлены. Теория взаимодействий на малых расстояниях хорошоразработана. Что же касается С. в. на больших расстояниях, то их количеств. <теория пока не создана. Это относится, в частности, к механизму удержаниякварков в адронах. Определ. надежды возлагаются здесь на прямые численныерасчёты с помощью ЭВМ, в к-рых 4-мерный континуум пространства-временизаменяется набором точек дискретной решётки и непосредственно вычисляютсяквантовые средние наблюдаемых физ. величин (см. Решётки, метод вКТП).

Лит.: Иден Р., Соударения элементарных частиц при высоких энергиях, <пер. с англ., М., 1970; Токи в физике адронов, пер. с англ., М., 1976;Андреев И. В., Хромодинамика и жесткие процессы при высоких энергиях, М.,1981; Окунь Л. Б., Физика элементарных частиц, 2 изд., М., 1988; ИндурайнФ., Квантовая хромодинамика, пер. с англ., М., 1986. И. В. Андреев.